戴厚梅，李 新

(武漢科技大學冶金工業(yè)過程系統(tǒng)科學湖北省重點實驗室，湖北 武漢， 430065)

太赫茲波在物理、生物、醫(yī)學、材料科學等諸多領域具有廣闊的應用前景，然而大氣中的水蒸氣對其具有極強的吸收作用(波信號衰減約100 dB/km)，嚴重限制了太赫茲波技術的進一步發(fā)展及應用,因此，太赫茲波的遠程產(chǎn)生和遠程探測是該學科亟待解決的關鍵問題。目前大多采用雙色激光遠程聚焦大氣法[1-2]產(chǎn)生太赫茲波，至于對其進行遠程探測，通常借助四波混頻技術[3-5]，但空氣中光的散射造成探測過程中對波長400 nm的倍頻激光收集困難。此外通過探測經(jīng)太赫茲波作用后的氣體等離子體熒光輻射的增強也能間接進行太赫茲波的遠程探測，該方法引入了一個本地振蕩來實現(xiàn)太赫茲波的相干測量[6-7]，但探測過程信噪比很低，且需在僅數(shù)毫米寬的等離子體上施加高壓,操作難度非常大，通常還需引入另外一束波長400 nm的激光[8-9]，與偏振方向相同的波長800 nm的激光混合后共同激勵空氣。在非對稱雙色場的激勵下，空氣離化后的電子數(shù)目按速度大小在空間的分布也是非對稱的，因而當太赫茲波與該等離子體發(fā)生作用時，太赫茲波的振幅和相位皆會影響最終的熒光輻射，故可實現(xiàn)太赫茲波的相干探測，但此方法不足之處在于引入波長400 nm的激光操作過程較復雜，而且探測時需耗費更多能量。

周期量級激光是脈沖寬度在光學周期量級的超快激光。飛秒脈沖在非線性介質(zhì)傳播過程中其光譜被展寬，經(jīng)色散元件進行色散補償后即可獲得周期量級激光脈沖，其中非線性介質(zhì)經(jīng)常選用充有惰性氣體的空心光纖。周期量級激光上下光電場分布具有明顯的非對稱性，該非對稱性直接依賴于載波-包絡相位(CEP)值，因此，當利用該激光場激勵空氣時，空氣離化后的電子數(shù)目仍按速度大小在空間非對稱分布，與雙色激光場一樣可以實現(xiàn)太赫茲波的相干探測。值得指出的是，該方法中激勵激光為單色，也無需施加偏置電壓，因而大大簡化了實驗裝置。此外，周期量級激光脈沖峰值能量很強且利用率高，有利于開展太赫茲波的相干探測。因此本文著重研究該探測法的物理機制，以期為太赫茲波技術的發(fā)展及應用提供一定的理論參考。

1 理論模型

利用周期量級激光脈沖激勵空氣，借助隧道離化模型模擬空氣離化過程，離化率定義為[10]

(1)

(2)

式中：n(t)是隨時間變化的大氣分子數(shù)密度；ω(t)為離化率；n0為大氣分子數(shù)密度初始值。在隧道離化模型中，離化電子的初始速度為0，在外加激光電場力的驅(qū)動下加速時可按照經(jīng)典粒子處理[11-13]。當激勵脈沖過后，離化電子仍剩余一定的漂移速度

(3)

式中:v(t′)為t′時刻離化出的電子最后剩余的漂移速度，所有離化電子漂移速度的總和為

(4)

其中ω(t′)n(t′)dt′表示在t′～(t′+dt′)內(nèi)離化出的電子數(shù)密度，由于周期量級激光場的非對稱性，(4)式總和一般不為0。

(5)

太赫茲場轉(zhuǎn)移到所有電子上的能量總和為

(6)

(7)

ΔI2-ΔI1=

(8)

因此可在光路中引入一對小楔角的熔融石英楔，通過改變其中一個楔子的插入深度來改變太赫茲波與周期量級激光脈沖的時間延遲td，從而獲得太赫茲波的完整波形。

2 結(jié)果和討論

一高斯分布的周期量級激光電場可表示為

(9)

式中：E為峰值電場強度;ω為頻率，T0為激光脈寬即激光強度下降到峰值1/e時的脈沖寬度;φ為載波-包絡相位。

本次模擬中，周期量級激光脈沖頻率為ω(中心波長λ為800 nm)，峰值強度Iω=0.5×1014W/cm2，φ值分別取0、π、π/2、-π/2，激光強度下降到峰值一半時的脈沖寬度TFWHM為10 fs，重復頻率為1 kHz，聚焦光束束腰半徑為10 μm，單脈沖能量為15 μJ。四種φ值條件下激光場隨時間的演化關系如圖1所示。峰值強度、脈寬、載波-包絡相位是決定激光脈沖信號的主要參數(shù)，圖1顯示，當激光峰值強度和脈寬確定時，不同φ值對應的激光場的非對稱性也不相同，當φ值分別為0和π時，激光場都是沿脈沖包絡中心前后對稱的，并且此時任意時刻場的大小相等、方向相反；而當φ值分別為π/2和-π/2時，激光場則是沿脈沖包絡中心前后反對稱的，此時任意時刻場依然大小相等、方向相反。

圖1 激光電場強度與時間的關系

當φ值分別為0和π時，通過求解方程(1)～(7)，可以得到最終的熒光輻射增強與時間延遲td之間的關系如圖2所示。

圖2 熒光輻射增強隨時間延遲的變化

Fig.2Timedelaydependentfluorescentemissionenhancement

由圖2可以看出，φ值分別為0和π時的熒光輻射增強曲線是關于中間某條直線對稱的，對CEP取值情況進行了多組討論，如φ值分別為-π/2 和π/2、-π/4 和3π/4、 -π/8 和7π/8等，結(jié)果顯示，當φ值改變π時，每組熒光輻射增強曲線都具有相似的對稱性，但各組之間最終的熒光輻射增強幅度存在差異，其中φ值分別為0和π時相應增幅最大。

將ΔI(φ=π)與ΔI(φ=0)相減，即可得到太赫茲波的時域波形如圖3所示。

圖3 計算得到的太赫茲波時域譜

3 結(jié)語

本次模擬中，首先利用隧道離化模型研究了周期量級激光激勵空氣的過程，得到了激勵脈沖過后離化電子剩余的非對稱漂移速度，然后用待測太赫茲波作用于該等離子體，研究了太赫茲波與周期量級激光脈沖存在不同時間延遲情況下的熒光輻射增強情況。結(jié)果顯示，當激勵激光前后載波-包絡相位值相差π時，將其各自對應的熒光輻射增強量取差值即可得到完整的太赫茲脈沖波形，其中，最佳選擇可表達為ETHz∝ΔI(φ=π)-ΔI(φ=0)，這主要是因為在太赫茲波作用后，不同φ值對應的熒光輻射增強幅度不同，其中φ值分別為0和π時相應的熒光輻射增強量最大。

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